Электронные свойства черных фосфориновых нанолент кресел с модификацией краев переходными элементами V, Cr и Mn

Введение

Открытие графена [1, 2] вызвало волну исследований двумерных (2D) кристаллических материалов [3,4,5,6]. В последнее десятилетие были получены или предсказаны гексагональный нитрид бора, дихалькогенид переходных металлов, черный фосфорен и многие другие [7,8,9]. Эти 2D-материалы могут быть реализованы в широком диапазоне областей, что важно не только для исследования новых физических явлений и характеристик в рамках 2D-предела, но также для многих новых приложений в электронных, спинтронных и оптоэлектронных устройствах [10,11,12,13 , 14,15,16,17,18,19,20,21]. Кроме того, некоторые свойства двумерных материалов могут быть улучшены после преобразования в одномерные (1D) наноленты или / и функционализации [22, 23]. Отличные характеристики наблюдались в полевых транзисторах из синтезированной снизу вверх графеновой наноленты [24]. Были предсказаны безбарьерные контакты Шоттки с 2D-полупроводниками через карбид или нитрид металла, функционализированные группами О или ОН [25]. Нановолокна фосфорена с модифицированными краями были предложены для высокоэффективных солнечных элементов [26]. Атомные дефекты и примеси могут использоваться для локальной модуляции электронных свойств для потенциальных приложений в магнетизме и катализе [27,28,29]. Применение внешнего электрического поля и гетероструктур может в дальнейшем значительно изменять электронные свойства [30,31,32].

Среди этих известных 2D-материалов черный фосфорен - один из немногих с превосходными механическими, электрическими и оптическими свойствами для применения в устройствах. С момента создания на его основе полевых транзисторов [9] черный фосфорен вызывает все больший интерес. Это прямой полупроводник с небольшой шириной запрещенной зоны (≈ 2 эВ) и высокой подвижностью дырок (≈ 1000 см ² / (Vs)) [33,34,35], демонстрируя огромный потенциал применения в области электроники, оптоэлектроники, датчиков, катализа и батарей [36,37,38,39]. Подобно графену, черный фосфорен может быть разрезан в двух типичных направлениях на зигзагообразные фосфориновые наноленты (ZPNR) или «кресельные» фосфореновые наноленты (APNR) [40,41,42]. Моделирование из первых принципов показало, что легирование замещения переходным металлом может легко ввести магнетизм в фосфор для приложений спинтроники [43]. Поглощение переходных металлов, закрепленных дефектами, может приводить к полуметаллическим и металлическим композитным фосфореновым системам [44]. Было предсказано, что краевая модификация переходного металла может также сильно модулировать электронные свойства зигзагообразных фосфореновых нанолент [45]. Однако, насколько нам известно, влияние пассивации ТМ на APNR еще недостаточно изучено.

В этой статье мы сосредоточены на модуляции электронных свойств APNR, функционализированных типичными элементами переходных металлов V, Cr и Mn, поскольку они вносят больший магнитный момент, чем другие. Моделирование, основанное на теории функционала плотности, показывает, что поведение полупроводника может проявляться и может контролироваться поперечным электрическим полем. Кроме того, высокопроизводительный отжим p-n соединение может быть разработано для приложений спинтроники [46].

Системы и вычислительные методы

Черный фосфор представляет собой слоистый материал, в котором атомные слои сложены вместе слабой межслойной силой Ван-дер-Ваальса, в то время как атомы в каждом слое связаны прочными ковалентными связями. Он легко отделяется от монослойного фосфора. Вид сверху фосфора схематически показан на рис. 1а с увеличенной частью с правой стороны, чтобы показать геометрические параметры. Кроме того, даны два вида сбоку в направлении кресла и зигзагообразном направлении соответственно. Каждый атом фосфора связан с тремя соседними атомами фосфора (с постоянными решетки 3,31 и 4,38 Å, длиной связи 2,2 Å, углом связи 96,34 ° и двугранным углом 102,1 °) с образованием гофрированной сотовой структуры [47]. Подобно другим двумерным материалам с гексагональной сотовой решеткой, таким как графен и дисульфид молибдена, фосфорен может быть адаптирован к нанолентам с двумя типичными морфологиями краев, креслом и зигзагообразными черными фосфореновыми нанолентами [40, 41, 48, 49].>

а Вид сверху и сбоку двумерного фосфора с увеличенным изображением справа. Виды в разрезе кресла и зигзагообразных краев показаны ниже и слева соответственно. б APNR с адатомами TM на полых сайтах (A) и верхних сайтах (B) на краю. Пунктирные рамки указывают размер примитивной ячейки, а число n обозначает ширину наноленты. c Четыре магнитные конфигурации APNR. г Принципиальная схема при наличии поперечного электрического поля

Здесь мы рассматриваем полупроводник n -APNR для числа нечетной ширины n с зеркально-симметричным поперечным сечением. Подобные результаты должны быть получены даже для n поскольку два края наноленты почти независимы, как указано ниже. Систематически проанализированы эффекты модификации краев тремя типичными элементами переходного металла (TM) V, Cr и Mn. Как показано на фиг. 1b, атом TM может быть адсорбирован на краю APNR в полой позиции (случай A) или в верхней позиции (случай B). Поскольку случай A имеет гораздо большую энергию связи, мы принимаем его, когда атом TM адсорбируется около центра каждой полой позиции и, кроме того, связывается с двумя краевыми атомами фосфора. Чтобы упростить описание геометрии связывания атомов TM на краях APNR, как показано на рис. 1b, мы обозначаем атомы фосфора в узлах 1, 2, 3 и 4 как P ₁ , P ₂ , P ₃ , и P ₄ , соответственно. Мы также определяем несколько геометрических параметров:длины связей \ ({d} _1 ^ {P-P} \) (между P ₂ и P ₃ ), \ ({d} _2 ^ {P-P} \) (между P ₁ , P ₂ или P ₃ , P ₄ ) и d ^{P - TM} и валентные углы θ ₁ (между \ ({d} _1 ^ {P-P} \) и \ ({d} _2 ^ {P-P} \)) и θ ₂ (между \ ({d} _2 ^ {P-P} \) и d ^{P - TM} ). Из-за магнетизма адатомов TM существует четыре возможных магнитных конфигурации, то есть FM, AFM1, AFM2 и AFM3, как показано на рис. 1c. В отсутствие магнитного поля наше моделирование показывает, что энергия элементарной ячейки AFM2 на рис. 1в примерно на 0,2 эВ ниже, чем у FM. Два края почти независимы, и противоположная спиновая поляризация между ними в конфигурациях AFM1 и AFM3 может снизить энергию на величину менее 0,002 эВ. В этой статье мы изучаем электронные свойства нанолент в конфигурации FM, поскольку приложенное магнитное поле может сохранять их такими. Мы также изучаем влияние приложенного поперечного электрического поля, как показано на рис. 1d, на электронную структуру и свойства FM APNR. Наконец, мы предлагаем возможные применения материалов в устройствах.

Транспортные свойства перехода наноленты рассчитываются путем установления двухзондовой структуры устройства. Переход разделен на три части:область рассеяния, в которой расположена граница перехода, зажата между левым (L) и правым (R) электродами. При напряжении смещения В _б прикладывается между двумя электродами, мы устанавливаем энергии Ферми в электродах L и R как μ _L =- e | V _б | / 2 и μ _R = e | V _б | / 2. Электронный ток спина σ через квантовые устройства оценивается по формуле Ландауэра-Бюттикера [50]:

Здесь T _σ ( E ) - передача спина σ и f функция распределения Ферми-Дирака.

Моделирование выполняется с помощью пакета инструментов Atomistix (ATK) на основе ab initio теории функционала плотности (DFT) в сочетании с методом неравновесной функции Грина (NEGF) [51, 52]. Перед электронной структурой и моделированием переноса структуры оптимизируются до тех пор, пока силы, действующие на каждый атом, не станут меньше 0,02 эВ / Å. Мы используем приближение зависящего от спина обобщенного градиента с параметризацией Perdew-Burke-Emzerhof (SGGA-PBE) для обменно-корреляционного функционала. Мы подтвердили, что моделирование SGGA + U приводит к тому же результату, который представлен в следующем [43]. Базовый набор с двойной дзета-поляризацией ( dzp ) атомные орбитали используются в расчетах для получения точного результата. Между соседними нанолентами вставлен вакуумный слой толщиной 20 Å, чтобы избежать межленточных связей. Энергия усечения для разложения волновых функций по базовому вектору установлена ​​равной 150 по Хартри или 4082 эВ с k сетка с пространственной сеткой размером 1 × 1 × 101. Электронная температура 300 K принята в методике интегрирования по реальной оси для схемы NEGF, чтобы облегчить моделирование. Четыре магнитные конфигурации получаются путем первоначальной установки соответствующих спиновых поляризаций TM-адатомов перед оптимизацией. Поперечное электрическое поле ε создается двумя параллельными виртуальными металлическими пластинами, разделенными расстоянием l , с разностью электрических потенциалов V _т так что ε =V _т / л .

Результаты и обсуждение

Геометрия и энергия связи

В исходных APNR краевые атомы P сдвигаются в полое положение, поэтому каждое краевое «кресло» становится более узким по сравнению с их двумерным аналогом, как показано на рис. 2a, b. Если APNR гидрируется с помощью подвешивающей связи каждого краевого атома P, насыщенного одним атомом H, как указано в Ref. [48, 53] краевые атомы P возвращаются в свои 2D-положения, как показано на рис. 2c. Когда атом TM адсорбируется в каждой полой позиции, он, кроме того, пассивирует два краевых атома P. Кресла затем частично восстанавливаются, а края намагничиваются из-за спиновой поляризации адатомов TM. В конфигурации FM реконструкция не наблюдается на краях, и длина примитивной ячейки остается неизменной, как показано на рис. 2d – f.

Геометрия FM 9-APNR a только что вырезанный из 2D-фосфора, b геометрически оптимизированный (чистый), c гидрированный, и после адсорбции d V, e Cr и f Атомы Mn на краю. Плотность спиновой поляризации атомов показана зеленой изоповерхностью при значении 0,004 э / Å ³ .

В Таблице 1 мы перечисляем геометрические параметры и энергию связи E . _б для первичных, гидрогенизированных и адсорбирующих ТМ 9- и 17-APNR в конфигурации FM, если применимо. Здесь E _б =( mE _X + E _APNR - E _{X - APNR} ) / м с E _X , E _APNR , и E _{X - APNR} полные энергии внешнего атома, примитивной ячейки первичного APNR и примитивной ячейки APNR, пассивированной m внешние атомы соответственно с m =4 для H и m =2 для элементов TM. Когда мы разрезаем 2D-фосфорен, чтобы сделать APNR, подвешивающие связи на краю значительно уменьшаются θ ₁ от 102 до 87 °. Пассивация подвешенных связей внешними атомами восстанавливает θ ₁ и вводит отталкивающую реакцию, отмеченную отрезком \ ({d} _ {P-P} ^ 1 \) и \ ({d} _ {P-P} ^ 2 \). В случае TM адсорбция атомов V показывает самую сильную реакцию отталкивания с наибольшим θ ₁ . Подобно адсорбции H, адсорбция TM-элемента является энергетически стабильной с энергией связи порядка 4 эВ. Два ребра APNR почти не зависят друг от друга, поэтому геометрические параметры и E _б нечувствительны к ширине APNR. Геометрия связи и энергия сохраняются также в различных магнитных конфигурациях для TM- n -APNR.

Электронная структура и магнитные свойства

На рис. 3 представлены зонные структуры и типичные волновые функции электронов в 9-APNR с краевой модификацией и без нее. Безупречные APNR представляют собой немагнитный непрямой полупроводник с шириной запрещенной зоны E . _г ≈ 0,5 эВ, где электронные состояния на вершине (внизу) валентной зоны (зоны проводимости) являются объемными (краевыми) состояниями. Когда краевые атомы P пассивируются атомами H, зона проводимости из-за краевых подвешивающих связей в первичных APNR смещается от запрещенной зоны, и гидрированные ANPR становятся прямым полупроводником с более широкой запрещенной зоной E _г ≈ 1.0 эВ. Состояния на дне зоны проводимости и на вершине валентной зоны являются объемными. По мере увеличения ширины от n =9–17, ширина запрещенной зоны немного уменьшается с 1,01 до 0,89 эВ в соответствии с предсказаниями Han et al. [49].

Зонные структуры и типичные волновые функции вблизи энергии Ферми первичных 9-APNR, модифицированных по краям с помощью a H, b V, c Cr и d Атомы Mn

Когда атомы TM адсорбируются на краях APNR, они остаются поляризованными по спину. В конфигурации FM V- n -APNR - это магнитные полупроводники со спин-зависимой запрещенной зоной. Как показано на рис. 3b, для n =9, электроны со спином вверх имеют непрямую щель \ ({E} _g ^ {\ mathrm {up}} \ приблизительно 0,03 \) эВ, в то время как электроны со спином вниз имеют прямую щель \ ({E} _g ^ {\ mathrm {down}} \ примерно 0,5 \) эВ. Электронные состояния в полосах со спином вверх вокруг энергии Ферми состоят из d орбитали адатомов V и ограничены ребрами. Эти расширяющиеся краевые полосы имеют аналогичную дисперсию и частично заняты. Соответствующие вершина валентной зоны и основание зоны проводимости разделяются на k космоса, но близки друг к другу по энергетике. Появляется узкая непрямая запрещенная зона для электронов со спином вверх. Напротив, все краевые зоны со спином вниз намного превышают энергию Ферми. Валентная зона со спином вниз возникает из объемных состояний и имеет противоположную дисперсию зоны проводимости со спином вниз, которая возникает из краевых состояний. Это приводит к прямой запрещенной зоне для электронов со спином вниз. Краевые полосы V появляются парами из-за слабой связи между левым и правым краевыми атомами V. Три из пяти пар заняты, поэтому каждая примитивная ячейка имеет магнитный момент 6 μ . _B .

Одна пара раскрутки вверх и все замедления d орбитальные краевые полосы расположены выше уровня Ферми в Cr-9-APNR, как показано на рис. 3c, потому что имеется четыре d орбитальные электроны в каждом атоме Cr. Из-за небольшого перекрытия двух самых высоких пар краевых полос со спином вверх вблизи вершины валентной зоны со спином вниз, он становится полуметаллом с уровнем Ферми чуть выше вершины валентной зоны со спином вниз. В Mn-9-APNR все пять пар раскрутки d орбитальные полосы заняты, в то время как спин-вниз d орбитальные полосы пусты, как показано на рис. 3d. Он становится полупроводником, в котором ширина запрещенной зоны противоположных спинов сильно различается:\ ({E} _g ^ {\ mathrm {up}} \ приблизительно 1 \) эВ для вращения вверх и \ ({E} _g ^ {\ mathrm {down}} \ приблизительно 0,3 \) эВ для замедления вращения. Оба спина имеют одинаковую вершину валентной зоны, на которой находятся объемные состояния. Однако дно зоны проводимости при вращении вниз намного ниже, чем при вращении вверх, из-за незанятых краевых состояний со спином вниз.

Электронные структуры TM- n -APNR остаются прежним шаблоном и не сильно меняются, как n увеличивается, как показано на рис. 4. Тем не менее, физические свойства пассивированных Cr образцов могут значительно отличаться, поскольку запрещенная зона может открываться как n увеличивается. Узкий Cr- n -APNR наполовину металлические, но широкие Cr- n -APNR могут стать полупроводниками, как показано на вставках рис. 4 для n =11 и n =17, соответственно.

Ленточные структуры первозданного n -APNR и те, которые модифицированы по краю атомами V, Cr и Mn для различных n . Увеличенные просмотры Cr- n -APNR около уровня Ферми показаны на вставках для n =11 и 17

Профили распределения магнитного момента FM TM-9-APNR показаны на рис. 2, где изоповерхности спиновой плотности ∆ρ = ρ ^вверх - ρ ^вниз =0,004 э / Å ³ нанесены. Здесь ρ ^вверх и ρ ^вниз - плотности электронов со спином вверх и со спином вниз соответственно. Магнитные моменты сосредоточены в основном вокруг атомов TM, а вклад атомов P слишком мал, чтобы его можно было четко показать. В таблице 2 представлен полный магнитный момент M _T в примитивной ячейке сумма моментов десяти краевых атомов M _E =2 M (TM) + 4 M (P ₁ ) + 4 M (P ₂ ), а момент одиночного реберного атома TM, P ₁ / P ₄ , или P ₂ / P ₃ .

Полные магнитные моменты исходят в основном от краевых атомов ( M _Т ≈ M _E ) и в единицах μ _B на примитивную ячейку близки к числу валентных электронов атомов переходных металлов минус 4. In V- n -APNRs, крайние атомы P (P ₁ и P ₄ ) слабо антипараллельно поляризованы, в то время как атомы P второго края (P ₂ и P ₃ ) поляризованы параллельно. Таким образом, магнитные моменты атомов P практически компенсируются друг с другом. Каждый атом V имеет магнитный момент около 3 μ . _B из трех 3 д орбитали. 4 s орбиталь полностью занята, как отдельный атом V. Напротив, краевые атомы P в Cr- n -APNR имеют гораздо больший магнитный момент M (P1) ≈ - 0,27 μ _B . По совпадению, у них самый длинный d ^{P - TM} среди трех TM-APNR, что также указывает на наибольшее отклонение геометрии атомов P от таковых в 2D-фосфорене. Кроме того, каждый атом Cr имеет магнитный момент приблизительно 5 μ . _B , вместо 4 μ _B . Это говорит о том, что его 4 s орбиталь не полностью занята и способствует спиновой поляризации, как в случае изолированного атома Cr, имеющего конфигурацию валентных электронов 3 d ⁵ 4 с ¹ . Поляризованные по спину s орбитали атомов Cr в Cr-APNR могли вызвать антипараллельную спиновую поляризацию в p орбитали в соседних атомах P посредством кинетического механизма обмена. В Mn- n -APNR, d орбитали атома Mn наполовину заполнены магнитным моментом около 5 μ _B и все соседние атомы P поляризованы параллельно очень слабо. На рис. 5 изображена парциальная плотность состояний (ППС) (синий цвет) d . орбитали в атомах TM вместе с полной плотностью состояний (DOS) (черный) 9-APNR. Здесь расщепление спина и разброс энергии d орбитали показаны четко. В первичных и гидрированных APNR спектры DOS со вращением вверх и вниз перекрываются друг с другом, что указывает на отсутствие спиновой поляризации. В TM-APNR раскрутка вверх и вниз d Орбитальные спектры PDOS распределяются в основном в диапазоне энергий от 2 до 4 эВ. Они хорошо разделены по энергии с разделением примерно 3, 9 и 4 эВ в V-, Cr- и Mn-APNR соответственно. Исключая d орбитали, p орбитали атомов P доминируют в плотности состояний валентных зон. Обратите внимание, что s орбитали атомов Cr также вносят значительный вклад в Cr-APNR. Краевая пассивация атомов Co и Ni также может вносить магнетизм в APNR, но магнетизм, вносимый другими TM-элементами, такими как Sc, Ti, Fe, Cu и Zn, может быть весьма ограниченным.

DOS (черная кривая) исходных и модифицированных 9-APNR в их FM-состоянии построена для вращения вверх (справа) и вращения вниз (слева). d орбитальная ПДОС (синяя кривая) атомов ТМ также представлена ​​для сравнения. DOS V-9-APNR вблизи энергии Ферми увеличен на вставке, чтобы показать ширину запрещенной зоны

Воздействие поперечного электрического поля

Поперечное электрическое поле широко используется в электронных устройствах для управления концентрацией носителей заряда и зонной структурой полупроводников [54, 55]. Как показано на рис. 1d, мы моделируем электронные структуры TM- n -APNRs в конфигурации FM под действием поперечного электрического поля \ (\ mathcal {E} ={V} _t / l \), параллельного плоскости наноленты, посредством размещения нанолент между двумя параллельными стержнями. Здесь V _т это разница напряжений между двумя полосами и l это разделение между ними. Из-за эффекта Штарка два вырожденных состояния, разделенных в реальном пространстве расстоянием Δ вдоль электрического поля, должны разделиться на величину \ (\ delta E =e {\ mathcal {E}} ^ {\ ast} \ Delta \) , где эффективное электрическое поле \ ({\ mathcal {E}} ^ {\ ast} \) обычно меньше внешнего электрического поля \ (\ mathcal {E} \) из-за эффекта экранирования. В TM- n -APNR, расстояние Δ между центрами состояний пары краевых полос может быть равно ширине наноленты, если каждое состояние ограничено только одним краем, но Δ должно быть короче или даже равняться нулю для смешанных краевых состояний. Как видно из волновых функций на рис. 3, краевые состояния обычно смешанные.

На рис. 6 мы представляем зонные структуры V-, Cr- и Mn-13-APNR для различных \ (\ mathcal {E} \). Ширина наноленты составляет примерно \ (w =0,5 \ left (n-1 \ right) \ times 3,31 \ {\ AA} + {d} ^ {P- \ mathrm {TM}} \ cos \ left ({135} ^ {{} ^ {\ circ}} - {\ theta} _2 \ right) \ приблизительно 21 \ kern0.20em {\ AA}. \) Штарковское расщепление намного меньше, чем \ (e \ mathcal {E} w \) что указывает на сильный экранирующий эффект или сильное смешение краевых состояний. Поскольку V-13-APNR имеет очень узкую запрещенную зону со спином вверх, он становится наполовину металлическим при примерно \ (\ mathcal {E} =3 \) В / нм. Штарковское расщепление краевых зон проводимости может достигать 0,1 эВ при \ (\ mathcal {E} =5 \) В / нм. Cr-13-APNR демонстрирует аналогичную силу штарковского расщепления и остается наполовину металлическим под действием поперечного поля.

Полосные структуры со вращением вверх (сплошная) и вниз (пунктирная линия) a V-, b Cr- и c Mn-13-APNR в поперечном электрическом поле напряженностью \ (\ mathcal {E} =0,1, \ dots, 5 \) В / нм. г Ширина запрещенной зоны Mn- n -APNR по сравнению с \ (\ mathcal {E} \) для вращения вверх (\ ({E} _g ^ {\ mathrm {up}} \), сплошные линии) и вращения вниз (\ ({E} _g ^ {\ mathrm {вниз}} \), пунктирные линии) с n =9, 11 и 13. e Разница зазора \ (\ Delta E ={E} _g ^ {\ mathrm {up}} - {E} _g ^ {\ mathrm {down}} \) по сравнению с \ (\ mathcal {E} \)

Гораздо более сильный эффект Штарка наблюдается в полупроводнике Mn-13-APNR, как показано на рис. 6c. Пары краевых состояний зоны проводимости со спином вниз расщепляются примерно на 0,55 эВ в точке Γ в k пространство под \ (\ mathcal {E} =5 \) В / нм. Зона проводимости со спином вниз перекрывается с валентной зоной со спином вверх, и Mn-13-APNR переходит от полупроводника к металлу, как показано на увеличенной вставке. На рис. 6d мы построили график зависимости энергетической щели со вращением вверх и вниз от напряженности поля. Волновые функции электронов меняются с полем, а энергетические щели не меняются линейно с полем. Ширина запрещенной зоны Mn-13-APNR почти исчезает при \ (\ mathcal {E} =5 \) В / нм для электронов со спином вниз, но остается выше 0,75 эВ для электронов со спином вверх. Разность запрещенной зоны ∆E между противоположными вращениями построено по сравнению с \ (\ mathcal {E} \) на рис. 6e для n =9, 11 и 13. ∆E увеличивается гораздо медленнее для n =9, чем для n =11 и 13 в нижнем поле, но порядок меняется на противоположный в высоком поле.

Вращение p-n Перекресток

Мы видели, что атомы ТМ могут по-разному модулировать зонную структуру APNR. Это открывает возможности для нового дизайна устройства. Например, мы можем объединить Cr-APNR и Mn-APNR, чтобы сформировать зависящий от спина p-n соединение. Экспериментально возможно легирование фосфорена ионами металлов [56]. Также может быть реализовано гладкое сшивание 2D материалов [57] и атомная модификация краев нанолент [58]. Эти методы могут быть использованы для изготовления p-n соединение. На рис. 7a мы построили график его вольт-амперной характеристики ( I-V ) характеристика, полученная при моделировании двухзондовой системы, показанной на верхней вставке. Вращение p-n переход показывает очень сильный эффект выпрямления для электронов со спином вверх, но только слабый эффект для электронов со спином вниз. Эта спиновая зависимость возникает из-за различающихся зонных структур левого и правого электродов, как показано на нижней вставке. При отрицательном смещении левый электрод Mn-APNR имеет энергию Ферми μ _L = e | V _б | / 2 и правый Cr-APNR μ _R =- e | V _б | / 2. Внутри транспортного окна диапазона энергий [ μ _L , μ _R ], в Cr-APNR-электроде существует лишь очень небольшая часть полосы энергии со спином вниз, поэтому ток спина вниз остается низким. Напротив, как в Mn-, так и в Cr-APNR-электродах существует широкое перекрытие энергетических полос со спином вверх, и ток со спином вверх быстро увеличивается с увеличением смещения. Внутри транспортного окна [ μ _R , μ _L ] при положительном смещении, однако, в левом электроде нет полосы энергии раскрутки вверх, и соответствующий ток остается почти нулевым, поскольку Mn-APNR является p -типа широкозонный полупроводник для вращения вверх. Ток замедления начинает увеличиваться при V _b =0,2 В, когда правая энергия Ферми совпадает с левой зоной проводимости со спином вниз. На рис. 7b мы построили коэффициент выпрямления α _σ =[ Я _σ (- | V _б |) - Я _σ (| V _б |)] / Я _σ (| V _б |) спина σ как функция величины смещения | V _б |, В | V _б | =0,5 В, спин APNR p-n Junction имеет исправление 2400 для вращения вверх и только 2 для вращения вниз.

а Зависящий от спина I-V характеристика гетероперехода Mn / Cr-9-APNR. Геометрия двухзондовой системы показана на верхней вставке. На нижних вставках схематично совмещены энергетические полосы электродов для отрицательного и положительного смещений. б Соответствующий коэффициент выпрямления α график зависимости от величины смещения

Выводы

Моделирование DFT-NEGF предполагает, что краевая функционализация атомов TM может сильно влиять на электрические и магнитные свойства немагнитных полупроводниковых APNR и делать их металлическими или полупроводниковыми. Атомы TM в TM-APNR сохраняют свои электронные конфигурации в изолированном состоянии, где магнетизм атомов V и Mn происходит в основном от d орбитали, но Cr от обоих d и s орбитали. В Mn-APNR d орбитали наполовину заполнены. Все раскрутки d орбитали атомов Mn заняты и спин вниз d орбитали выше уровня Ферми. Из-за узкой запрещенной зоны d орбитально, Mn-APNR становятся полупроводниками, где энергетические зоны со спином вниз имеют гораздо более узкую щель на уровне Ферми, чем зоны со спином вверх. Это своеобразное свойство может быть использовано при проектировании устройств спинтроники, поскольку материалы могут быть полупроводниками для одного спина и изолятором для другого при надлежащих условиях. С помощью эффекта Штарка на краевых состояниях энергетические щели можно дополнительно модулировать приложенным поперечным электрическим полем. Например, поле 5 В / нм может закрыть запрещенную зону для электронов со спином вниз, при этом сохраняя зазор 0,75 эВ для электронов со спином вверх. Воспользовавшись резкой разницей в энергетической полосе между Mn- и Cr-APNR, мы можем разработать спин p-n диоды перехода Mn / Cr-APNR, в которых сильное выпрямление происходит только за один спин.

Сокращения

1D:

Одномерный

2D:

Двумерный

AFM:

Антиферромагнетик

APNR:

Кресло черная фосфореновая нанолента

ATK:

Наборы инструментов Atomistix

DFT:

Функциональная теория плотности

DOS:

Плотность состояний

FM:

Ферромагнетик

NEGF:

Неравновесная функция Грина

TM:

Переходный металл